Étude sommaire de l'interaction nucléon-nucléon sur un modèle électrodynamique simplifié de nucléon

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Étude sommaire de l’interaction nucléon-nucléon sur un modèle électrodynamique simplifié de nucléon

J. Charon

To cite this version:

J. Charon. Étude sommaire de l’interaction nucléon-nucléon sur un modèle électrodynamique simplifié de nucléon. J. Phys. Radium, 1956, 17 (10), pp.887-892. �10.1051/jphysrad:019560017010088700�.

�jpa-00235572�

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ÉTUDE SOMMAIRE DE L’INTERACTION NUCLÉON-NUCLÉON

SUR UN MODÈLE ÉLECTRODYNAMIQUE ^{SIMPLIFIÉ DE NUCLÉON}

Par J. CHARON,

Commissariat à l’Énergie Atomique, Saclay.

Sommaire.

On considère

nucléon constitué _par

ensemble de charges ^{e+ et}

ment l’une _par rapport ^à l’autre. On montre que

charges peuvent posséder

énergie ^de

liaison négative si leur vitesse est voisine de celle de la lumière. On étudie ensuite l’interaction nucléon-nucléon

considérant celle-ci

constituée essentiellement par l’énergie d’échange

des électrons des deux nucléons. On montre que ^cette énergie correspond ^{à une} attraction pour toutes les interactions (n, p), (n, n), (p, p). (États 1S0 ^et 3S1). La liaison (n, p) dans l’état 3S1 ^montre

que l’énergie d’échange ^est plus grande que pour |(n, n) ^et (p, p) ;

fait enfin l’hypothèse

d’une liaison électrostatique de forme coulombienne pouvant également s’ajouter ^à l’énergie

d’échange pour ^{(n, p) ;}

^{justifie cette hypothèse}

retrouvant par

moyen le ^moment angulaire nucléaire, le rayon, l’énergie ^{de liaison et le moment} électrique quadrupolaire du deutéron ainsi que l’énergie totale de liaison de la particule

JOURNAL ^PHYSIQUE 17, ^OCTOBRE 1956,

I. Modèle de nucléon.

Nous considérons un

nucléon constitué _par un ensemble de charges B+

et p- ^{en mouvement l’une} par rapport ^{à l’autre.}

Nous ne ferons aucune hypothèse ^{sur la dis-} position précise ^des charges l’une par rapport ^à

l’autre. Cette disposition peut être, ^à l’image ^de l’atome, ^un noyau positif ^et des couches d’électrons

.négatifs ^en mouvement autour de ce noyau.

Toutefois, pour que les paquets ^{d’ondes corres-} pondant ^{à ces} charges puissent ^{être contenus à}

l’intérieur d’une .sphère de rayon de l’ordre de

1,4. 10-13 cm, il faut supposer qu’aucune charge

n’est au repos, mais qu’elles ^{sont toutes en mouve-}

ment à une vitesse voisine de celle de la lumière.

Cela suggérerait ^une disposition possible ^,en

chaîne (fig. 1), l’ensemble de cette chaîne étant elle-même animée d’un mouvement de rotation autour d’un centre de symétrie.

F’IG. 1.

Quoi qu’il ^{en soit, nous nous} limiterons aux

hypothèses essentielles suivantes :

1) ^{Dans le} neutron, l’ensemble du nucléon est

électriquement ^neutre.

2) ^{Dans le} proton, le nucléon a perdu ^une charge ^{e- et est donc} chargé positivement de + e (1).

Nous admettrons qu’une charge ^{e+ ou -e}

du nucléon ^est soumise à un potentiel ^{de la}

(1) ^{Il est} possible d’envisager, ^sur

modèle, ^les dif-

férentes sortes de mesons comme des produits ^{de la}

fission»

du nucléon. On voit alors que

mésons auront des masses

intermédiaires entre celles de l’électron ^et du neutron et

pourront ^{être soit neutres, soit} comportant ^une charge +

ou

- e.

forme possédant ^une symétrie sphérique,

c’est-à-dire que § ^ne dépend que de ^r. Nous recher- cherons d’abord s’il est possible ^{de trouver une}

valeur raisonnable de Z (Z ⁹⁰⁰ par exemple)

pour laquelle ^l’une quelconque ^{de ces} charges ^e+

ou e- serait liée d’une façon ^{stable au nucléon.}

En première approximation, ^{nous nous conten-}

terons d’utiliser l’approximation des relations de la

mécanique relativiste.

L’énergie cinétique ^{de la} charge e+ ^{est :}

v

v

vitesse de l’électron, B =-, mo

^{masse au}

c

repos de l’électron.

L’énergie potentielle ^{est :}

L’équilibre électrostatique ^{de la} charge ^{s’écrit :}

et (1) ^{s’écrit :}

d’où l’énergie totale de liaison B :

La relation de Bohr ^nous indique que le ^mouve- ment des charges ^{et ne} peut avoir lieu que ^sur des orbites r telles que :

n étant un entier et

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphysrad:019560017010088700

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La comparaison ^{de (3) et (6) donne :}

et :

Si l’on a r 1,4.10-13 ^{cm, on a :}

quel que soit ^n. Nous aurons donc :

oc

désignant ^{la constante de structure fine :}

En faisant n = 1, ^on aura ^{donc :}

On note alors que, dans ^un tel système, ^un potentiel sphérique :

pourrait ^{maintenir une charge + e sur une orbite} stable, quelle ^{que soit} la distance r de la charge ^au

centre du nucléon.

Les relations (7) ^et (10) ^nous indiquent alors que la vitesse des charges :1: ^{e à} l’intérieur du nucléon est :

n

#

(14)

condition qui ^était indispensable. ^{La relation (5)}

de la charge ^{nous montre} que l’énergie ^{totale de}

haison est alors :

-B M,C2. (15)

Cette énergie est négative, ^la charge + e ^est

liée au nucléon.

On notera, d’après (5), qu’une. légère ^diminution

de v (perturbation nucléon-nucléon _par exemple)

rend B positif ^{et que la} charge considérée est alors

expulsée du nucléon.

II. Interaction nucléon-nucléon.

^{Nous nous} limiterons ^{au cas} de l’interaction de deux nucléons dans des états 1So ^ou 381. Compte ^{tenu du} principe

d’exclusion de Pauli, ^{les états} 1So (spins ^anti- parallèles, ^moment orbital 1

0) pourront ^être

réalisés pour les ^trois liaisons (n, n), (n, p) ^et (p, p),

mais les états 3S1 (spins parallèles, ^{moment orbi-}

tal 1

0) ^{seront réservés aux liaisons} (n, p)

seulement.

Nous admettrons, compte ^tenu du modèle de nucléon proposé, que lorsque deux nucléons sont voisins l’un de l’autre (distances de l’ordre de 10-13 cm), il peut ^{y avoir} phénomène d’rechange

d’un électron périphérique ^entre chaque ^nucléon.

Nous aurons donc une liaison analogue ^{à la liaison} homopolaire de la molecule H 2. Les propriétés ^de

saturation de la liaison H-H vont s’appliquer également ^à la liaison nucléon-nucléon. Mais alors que pour H 2 l’énergie potentielle de liaison de l’électron d’échange ^est e " 2 ^{r elle va être ici}

ke2(k _r > 1), ^{ke desi ke} désignant ^{g la} charge effective agis- ge effective ^e

sant sur l’électron d’échange. Cette valeur de k

dépend naturellement de la disposition ^des charges + ^et

à l’intérieur du nucléon, disposition

sur laquelle ^nous n’avons fait aucune hypothèse précise. Il convient toutefois de noter que l’action du nucléon ^{sur une} charge ^incidente n’est pas forcément la même que l’action du nucléon sur une de ses charges constitutives. Il semble, ^comme

nous le verrons plus loin, qu’une ^{valeur correcte}

de k rendant compte des résultats expérimentaux’

puisse ^{être :}

Désignons par ^{a et} b les deux nucléons, 1 ^{et 2 les}

électrons d’échange ^se rapportant respectivement

à ces nucléons a et b. L’électron du premier ^nucléon peut ^être représenté par la fonction d’onde ^à symé-

trie sphérique §a(1), celui du second par la fonc- tion b(2). ^Nous admettrons _{que, dans} un état non

perturbé, §a(1) peut ^se représenter ^{sous la forme :}

rIa désignant ^{la distance de} l’électron au centre de

son nucléon, a le rayon normal définissant la plus grande probabilité ^de présence de l’électron non

perturbé.

Nous _aurons, avec les mêmes définitions :

Désignons par H l’hamiltonien représentant ^le système ^{des deux} nucléons, § ^{la fonction d’onde}

de ce système. L’énergie d’interaction des deux nucléons ^va alors être :

dr désignant l’élément de volume, ^les intégrations

étant étendues à tout l’espace.

Le problème ^{consiste alors à} déterminer approxi-

mativement la fonction d’onde §.

Nous considérerons ce problème ^{dans le cas} simplifié ^{suivant :}

1) Nous utiliserons les fonctions d’onde non

perturbées §a(1) ^et yb(2) ^{comme s’il} n’existait _pas

de perturbation ^mutuelle.

2) ^Nous négligerions ^les effets relativistes.

Nous devons alors prendre ^{pour Ç les combi-}

naisons symétriques ^et antisymétriques suivantes :

L’hamiltonien H du système ^{s’écrit :}

.Rab désigne ^la distance des centres des deux

2

nucléons. ^{Le terme} - représente simplement ^la

r12

répulsion des deux électrons et ne comporte par

conséquent ^q pas le coefficient ^p k. Le terme ke2 _Rab 2 ^{repré- p} sente la répulsion des deux nucléons dépossédés ^de

.leur électron d’échange (nous ^avons conservé pour

ce terme, ^en première approximation ^au moins, ^le

même coefficient k).

En reportant (19) ^et (20) ^dans (18), ^{on trouve}

deux valeurs pour W correspondants ^{aux neutrons}

à spins antiparallèles ^{yys et à} spins parallèles WA (états symétriques ^et antisymétriques)

WN désignant l’énergie totale du nucléon ^non

perturbé, D étant le coefficient de normalisation de la fonction d’onde :

et W1l représentant l’interaction coulombienne, W12 l’énergie d’échange :

Les intégrations ^donnent pour D ^et W11 :

Pour l’intégration ^de W12, ^nous utiliserons

l’approximation obtenue par Sugiura (Z. Physik, 1927, 45, 484) pour le problème analogue d’énergie d’échange ^de H 2.

On obtient :

où :

y est la constante d’Euler :

et Ei(x) ^est l’intégrale logarithmique :

Nous avons reporté ^{sur un} graphique (fis. 5) ^les

résultats des calculs obtenus pour WA ^et Ws (ou plus exactement (WA - 2WN) ^et (Ws - ² WN))

en fonction de la distance Rab ^des deux nucléons et avec, pour le paramètre k, ^{la valeur k}

^7.

On remarque immédiatement que pour des dis- tances entre nucléons inférieures à 4a (a

rayon du nucléon), ^{on a} des valeurs négatives ^corres- pondant ^{à une} action attractive nucléon-nucléon pour à la fois WA et ^Ws.

Examinons plus ^{en détail et} séparément chaque

état.

1) WS·

SPINS ANTIPARALLÈLES.

Ce mode d’interaction correspondant ^{à l’état} 180 ^du système s’applique ^{à la fois aux} trois liaisons (n, n), (n, p) ^et (p, p). ^L’état d’équilibre correspond ^{à une dis-}

tance entre nucléons de l’ordre de a et une énergie

de liaison de l’ordre de 1 MeV.

Pour des distances nucléon-nucléon inférieures à Rab = a, Ws ^devient rapidement positif, ^l’inter-

action ^se traduit pàr ^{une force} répulsive. ^Notons

que les forces nucléaires attractives (n, n) ^et (p, p)

sont égales.

2) WA. -SPINS PARALLÉLES.-CemOded’lnter-

action s’applique ^{seulement à la liaison} (n, p) ^dans

l’état triplet 351. Contrairement à ce que l’on obtient pour la liaison H-H pour laquelle Wg ^est toujours positif (répulsion), ^{on voit} qu’ici WA

affecte une forme plus compliquée. ^{On a d’abord}

une attraction jusqu’à ^{Rab #} 2,3 a, l’énergie ^de

liaison étant alors de l’ordre de 0,75 ^{MeV. Puis on}

voit apparaître ^une barrière de potentiel présentant

un maximum pour Rab

^2a (nucléons ^en contact)

l’énergie potentielle répulsive ^étant de l’ordre

890

de 3,1 ^MeV. Pour des distances inférieures à 2a, WA tombe alors très rapidement pour atteindre

un minimum de

7,4 MeV environ pour Rob =1,8 ^a. Quand ^{Rab diminue} encore, WA ^varie

en présentant ^{deux autres minima} (Rab =1,2 ^a, Wg - - 9,8 ^{MeV et Rab -} 0,75 ^a, WA --14,4 MeV) ^{avant de remonter} rapidement ^et

devenir répulsif pour Rab 0,5 ^{a. Il ne faut} pro- bablement attribuer de signification physique qu’au premier maximum .lll (Rab = 2a) ^{et aux}

deux premiers ^minima m1 (Rab = 2,3 a) ^et

m2 (Rab =1,8 a) de la courbe WA

f (Rab). ^On

voit que deux nucléons ^{se trouvant} dans des états

correspondant à m2 nécessitent une énergie ^totale

’

de 7,4 + 3,1 =10,5 ^MeV pour leur séparation.

Pour un ensemble de particules neutron-proton, l’énergie ^{totale de liaison sera d’autre} part ^de

l’ordre d’environ 7,4 ^MeV par nucléon.

CARACTÈRE DE SATURATION DE CES LIAISONS.

Les différents modes d’interaction nucléon-nucléon que nous venons d’étudier sont saturés par ^une seule liaison pour ^tous les états 180. ^{Nous noterons}

que l’énergie de liaison est cependant relativement faible (# ¹ MeV), ^{donc les} systèmes ^{formés sont} probablement ^instables.

Pour la liaison (n, p) dans l’état triplet 3S 1, ^la

saturation a lieu avec deux liaisons. On peut ^en

effet avoir l’assemblage (les ^flèches indiquant symboliquement ^les spins).

Mais, comme nous venons de le remarquer, les liaisons à spins antiparallèles ^{sont de nature ins-}

table. De plus, ^{cela ne} permet pas de rendre ^com-

pte ^de l’assemblage ^{très stable de} quatre ^nucléons

dans la particule

Nous allons donc faire une

hypothèse complémentaire concernant la liaison

(n, P).

III. Liaison (n, p) électrostatique.

^{Le modèle}

que nous avons proposé pour le proton ^{est celui}

d’un neutron qui ^aurait perdu ^{un électron. Cela}

revient à faire jouer ^{un rôle} particulier ^{à un} positron

dans la ^structure du proton. Nous admettrons que la charge + ^{e du} proton n’est pas répartie

uniformément dans le nucléon, ^{mais localisée}

sous forme d’un positron individuel, c’est-à-dire que le proton ^se présenterait ^scus forme de l’as- sociation d’un neutron (ayant perdu ^un couple positron-électron) ^{et d’un positron.} En d’autres termes, ^{cela veut} dire que ^nous supposons que la

probabilité ^de présence ^du positron ^n’est pas

également répartie ^{dans tout le volume du nucléon,}

mais est presque entièrement localisée dans ^un

petit volume situé à une distance r = a du centre du nucléon (2).

La grande stabilité de la particule

^{aussi bien}

que le ^moment magnétique négatif ^{du neutron nous}

conduisent alors à admettre _{que le} positron ^ainsi

localisé dans le proton peut ^{exercer sur un neutron}

une action électrostatique attractive de la forme W ke2 ke2 _{pour des} distances R ab ^entre

r

nucléons de l’ordre des dimensions nucléaires.

A unc certaine distance de séparation (n, p), ^il

y aurait désaccouplement ^des spins ^des particules

en présence ^{et la force} attractive tomberait prati- quement ^{à zéro. On a} également représenté ^{sur le} graphique ^{de la} figure 5, ^le potentiel (n, p) qui peut

se mettre sous la forme :

en désignant toujours par a le rayon du nucléon.

(On ^{écrit Rab -} a) ^{et non Rab seulement} puisque

l’on admet _que l’attraction à lieu, ^en fait, ^entre positron périphérique ^et neutron.) ^On prend pour a la valeur :

En choisissant encore pour le paramètre ^{k la}

valeur k

7, ^on voit que pour ,Rab

2a, ^{on a} l’énergie ^{de liaison} électrostatique (n, p) :

Un modèle de particule

pourrait ^{alors com-} porter ^{au total} quatre ^liaisons (spins ^{des nucléons} parallèles ^ou antiparallèles) dont deux seraient de nature électrostatique ^et deux autres énergie d’échange.

FIG. 2.

On a figuré schématiquement ^la parti-

cule

(fig. 2) ^{en hachurant les} protons ^{et en} indiquant symboliquement ^les spins ^{de chacun des}

nucléons par des flèches. Les liaisons d’échange correspondent ^{aux minima} m2 de l’énergie ^de liaison, etl’énergie de liaison totale de la particule

serait dans ce modèle :

Ba

2 x 7,4 + ^{2 x} 7,2

29,2 ^MeV (28 bis)

ce qui ^est de l’ordre de grandeur de la valeur

expérimentale (28,1 MeV).

(2) ^{On admet} cependant que le spin propre d’ensemble

du proton constitué par neutron + positron reste 1/2.

891

Nous allons vérifier sommairement cette possi-

bilité d’un lien électrostatique proton-neutron ^en

examinant avec cette hypothèse le deutéron.

FIG. 3.

Cette particule

se casse » relativement faci- lement (stripping) ^ce qui ^laisse prévoir ^{une liai-}

son (n, p) relativement faible. On peut donc sup- poser ^une disposition ^selon laquelle ^{les deux}

nucléons seraient séparés ^{par une} distance 2a + ^2d ( fig. 3). L’accouplement ^des spins permet ^{de consi-} dérer le deutéron comme un système rigide

tournant autour de son centre de gravité ^{avec une}

vitesse angulaire ^{û) et un} moment d’inertie I tels que :

le moment angulaire total étant 1.

En première approximation, ^nous pouvons effectuer une étude de l’équilibre électrostatique

de ce système ^au moyen de la mécanique classique.

On a (avec u

^{masse du} nucléon) :

et :

Les relations (29), (30, (31) fournissent,

avec k

7 et a = 1,4.10-13 ^{cm :}

soit une distance totale D entre nucléons de l’ordre de :

L’énergie potentielle ^{est alors :}

L’énergie cinétique ^du système ^{est :}

L’énergie de liaison du deutéron est donc :

.

La valeur expérimentale ^est

2,2 ^MeV.

Calculons enfin le moment quadrupolaire ^élec- trique ; ^{il est donné} par ^sa définition :

où 8 est la densité de charge, 1 ^{la distance au centre}

de rotation de l’élément de volu me dr et z la

projection ^{de 1 sur l’axe de} spin ^{de la} particule.

On a ici z = 0, l = d, Z= 1, 8 = e, ^{d’où :}

La valeur expérimentale mesurée par Rabi, Kellog ^et Ramsey ^{est :}

qexp

+ 0,276.10-26 ^cm2.

La valeur calculée (35) correspbnd ^{donc exac-}

tement à la valeur obtenue expérimentalement par

Kellog, ^{Rabi et} Ramsey, ^{mais avec une inversion}

de signe. ^{En admettant que la} coïncidence numé-

rique ^{ne soit} pas ^fortuite (le ^seul paramètre ^arbi-

traire pour les résultats (28 bis), (32), (33) ^et (35)

étant k) ^{nous allons examiner} plus ^{en détail le} , problème ^{du signe du moment} quadrupolaire

électrique.

On notera que, par rapport ^{à l’axe de} spin

considéré du deutéron, ^{le moment} électrique

resterait négatif même si l’on supposait ^une répartition uniforme de la charge, ^{+ e sur la} surface ^du proton (on obtient dans ce cas :

Pour obtenir un moment

positif, il faut supposer ^une répartition ^uniforme

de la charge à l’intérieur d’un modèle de deutéron

se présentant ^{comme un} ellipsoïde dont l’axe de

spin serait le grand ^{axe. Ce modèle} paraît ^sur- prenant ^{compte tenu du} fait que l’on devrait s’attendre (si ^{l’on veut attribuer un minimum de}

sens physique ^{au modèle} envisagé) ^a avoir pour

axe de spin ^le petit ^{axe de} l’ellipsoïde.

On peut ^tenter d’échapper ^{à cette} difficulté _par le moyen suivant.

Considérons les spins intrinsèques ^du proton ^et

du neutron entrant dans la composition ^{de deu-}

téron. En présence ^d’un champ magnétique, ^les

axes des spins ^{de ces deux} particules s’orientent dans le sens du champ. ^{Si l’on se} place ^{dans un}

Univers spatio-temporel, ^on peut également ^ad-

mettre que l’axe de spin propre d’un nucléon ^est

toujours ^orienté selon l’axe des temps ^{de cet Uni-}

vers. On peut ^alors schématiquement représenter

notre modèle de deutéron comme ci-contre (fig. 4),

les deux nucléons étant séparés par la dis- tance 2d + 2a ; ^{on a} également figuré par des cercles orientés perpendiculaires ^{à l’axe des} temps

les sens de rotation dans l’espace ^{des deux nucléons.}

On _comparera cette hypothèse ^avec l’étude faite par L. Biendenharm (Phys. Rev., 1951, 82, 100) qui ^{montre que} l’équation ^de Dirac conduit à la

conclusion ^{que la charge} d’un électron change ^de signe quand ^on inverse l’axe des temps.

Notons bien que, dire que l’axe de spin ^d’une

particule ^est orienté suivant l’axe des temps

implique que la particule estquadridimensionnelle,

892

donc que ^{sa masse} totale est répartie ^{sur un certain}

intervalle de temps ; ou, ^ce qui ^{revient au} même, qu’à ^{un instant} donné, ^{sa masse se trouve} répartie

à l’intérieur d’un certain volume autour d’un point donné, ^{ce volume} pouvant excéder celui que l’on

pourrait ^définir par ^les caractéristiques géo- métriques spatiales ^{de la} particule. ^Ce point ^de

vue semble pouvoir ^{se concilier avec celui de la} mécanique ondulatoire (3).

Nous sommes alors en droit de nous poser ^la

question suivante : Quels ^sont les effets de ^ce mouvement de spin ^{autour de l’axe des} temps ^au point ^{de vue du moment} quadrupolaire électrique

de la particule ? (et ^{de son moment} dipolaire magnétique). ^{Ces effets ne} vont-ils pas conduire à modifier le calcul du moment quadrupolaire électrique ^{d’un ensemble de} particules ?

Dans l’affirmative, ^la disposition par rapport ^à

l’axe de spin ^des charges ^dans l’espace ^{ne suffirait}

pas pour fournir le moment quadrupolaire puisqu’il

faudrait en même temps ^tenir compte ^{de la} dispo-

sition et du mouvement de ces charges ^{dans le} temps.

1

En effet le mouvement autour d’un axe des temps

a pour conséquencé ^{un mouvement dans l’espace}

(de même que tout mouvement dans l’espace ^à

vitesse finie correspond ^{à un mouvement dans le}

FIG. 4.

temps). ^{On constate} (fig. 4) que, pour chaque particule, ^{le mouvement de} rotation dans ^le temps

s’effectue autour d’un axe parallèle ^{à l’axe des} temps et passant par le ^centre de symétrie spatial ^de

chacune des pàrticules.,On peut alors conduire nos

hypothèses plus ^{avant et} admettre que pour tenir

compte ^{du mouvement dans} l’espace correspondant

au mouvement dans le temps ^on pourra considérer que ^{le mouvement} spatial s’effectue, pour ^un ensemble de particules, ^{autour d’un axe (si il existe)} joignant ^{les centres des} différentes particules

constituantes.

Dans le modèle _que nous avons proposé ^{pour le} deutéron, ^{cet axe} existe, c’est l’axe longitudinal ^de

l’ensemble. On conduira donc ici le calcul du (3) ^On peut montrer que, pour tenir compte à la fois de

l’aspect quadridimensionnel ^et du7mouvement de spin ^{de la} particule,

^{conduit à} décomposer ^la

^{totale de}

cette particule ^{en 4} composantes ^d’un spineur. (Voir, ^dans

ce

numéro, p. 896.)

moment quadrupolaire électrique ^en supposant que le _mouvement de spin ^{a lieu} simultanément (ce qui ^ne

constitue qu’un artifice de calcul sans correspon- dance physique directe) ^{autour de deux axes de} spin

dissociés dans le modèle spatial, ^mais qui ^seraient

confondus dans un modèle spatio-temporel : ^ces

deux axes sont l’axe longitudinal ^{et l’axe trans-} versal, ^{ce dernier étant} le seul que ^nous avions considéré précédemment pour le calcul de _{q. Nous} écrirons donc :

qe et qt désignant respectivement ^les composantes d’espace ^{et de} temps ^{du moment} électrique quadru- polaire. ^{On a} (relation (35)) :

et l’on voit .en appliquant ^{la relation} (34) ^dans laquelle ^{on fait z = l} = a, que :

d’où :

FIG. 5.

L’hypothèse ^{de la liaison} électrostatique peut

donc rendre compte de l’existence et de l’énergie

de liaison de la particule

Appliquée ^{au cas du}

deutéron et en choisissant le moment angulaire expérimental 1, ^on vérifie que les deux particules

constitutives sont écartées l’une de l’autre (d’où ^le stripping), ^{on retrouve} le rayon du deutéron, ^son énergie ^de liaison, ^et (avec l’hypothèse supplé-

mentaire _{que le} spin intrinsèque ^d’une particule

élémentaire correspond ^{a une rotation autour de}

l’axe des temps) ^{le moment} quadrupolaire ^élec- trique ^{de cette} particule.

Manuscrit _reçu le 27 février 1956.

BIBLIOGRAPHIE HEITLER et LONDON, ^Z. Physik, 1927, 44, 455.

SUGIURA, ^Z. Physik, ^1927, 45, ^484.

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BIEDENHARM (L.), Phys. Rev., 1951, 82, 100.